CN103635785A - 整合cmos-ftir测定及拉曼测定的光谱仪及其方法 - Google Patents

Abstract

本发明公开一种位在一硅晶绝缘体(SOI)晶圆上，以CMOS技术整合的傅立叶转换红外光(FTIR)光谱仪。本发明完全整合于一精巧、微型、低成本及CMOS制造兼容芯片。本发明可在1.1μm到15μm范围内的各种红外光区运作，或可一次覆盖1.1μm到15μm的全光谱。所述CMOS-FTIR光谱仪具有高光学分辨率，无可移动部件，无光学镜片，精巧，在恶劣外部环境下不易损坏之特性，以及可用标准CMOS技术制造，使得FTIR光谱仪可大量生产。所述完全整合CMOS-FTIR光谱仪可用电池运作，所需的功能可用标准CMOS技术集成到单一芯片上。本公开发明的FTIR光谱仪亦可改造成一CMOS-拉曼光谱仪。

Description

整合CMOS-FTIR测定及拉曼测定的光谱仪及其方法

技术领域

本发明涉及一种光谱测定领域。

背景技术

互补金属氧化物半导体(Complementary Metal Oxide Semiconductor,CMOS)技术已成为一项成熟的，并可大规模生产以降低成本的制造技术。现有傅立叶转换红外光(Fourier Transform Infrared,FTIR)光谱仪因为体积庞大，并包括许多光学装置、镜片及可移动部件，使得成本较高，故仅适合在实验室环境中使用。近年来，微型化FTIR光谱仪已经问市，有些整合微机电系统(Microelectomechanical System,MEMS)，有些则使用光纤，这些微型化FTIR光谱仪皆具有盒子(small box)般大小，其成本仍居高不下，且仍使用较易受损的光学组件、透镜以及可移动式镜子。近红外区、中红外区及长波红外区(如1.1μm-15μm)的FTIR光谱仪均有大量的应用。这些红外光区可以提供不同有机和无机材料的显着特征，所以被称之为“指纹区”，在分析化学、生物化学、材料研究、环境感应、化学生物感应、状态维护及医疗诊断等，均有多样的应用。

FTIR光谱仪也可以用来识别化学键类型的最佳工具。现有的FTIR光谱仪为大型水平装置，造价昂贵(数十万美金以上)且只能在实验室或研究机构中使用。尽管近年已有较小型的FTIR光谱仪，但体积仍过于庞大，且造价居高不下。

不仅上述光谱仪之中的光学、透镜及可移动部件在容易偏移或故障，此外通过激光以控制致动器(actuator)来调整可移动式镜片速率的控制手段，都会增加传统FTIR光谱仪的复杂度及成本。据我们所知，目前仍然无新发明可使FTIR光谱仪不但无需可移动部件、且具有低成本、微型化且低能耗等优点。如有此发明，不仅在FTIR光谱分析法市场，更可在消费／商业及工业产品上开拓新市场。

发明内容

本发明的一实施例提供一光谱仪，其包含：分隔成N个波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N的宽带红外光信号，使得每一波长间隔仅以其基本模式传播；以及在硅波导中经由调变而产生干涉图的装置。

在另一实施例中，所述光谱仪另包含宽带红外光源，用来产生所述宽带红外光信号，所述宽带红外光源集成于所述光谱仪的电路上。

在另一实施例中，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的热光效应而产生。

在另一实施例中，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的等离子色散效应或是自由载流子吸收效应而产生。

在另一实施例中，所述光谱仪另包含经由感应温度以获得高光谱精确度的装置。

在另一实施例中，所述光谱仪包含集成于芯片上的采样接口，所述采样接口在所述硅波导中执行衰减全反射法，使得所述光线到达一红外光侦测器时，所述光线不会离开所述波导，而仅会从所述波导衍射或耦合。

在另一实施例中，所述光谱仪包含集成于芯片上的采样接口，所述采样接口通过衍射光栅达到外部反射，以调整光线角度。

在另一实施例中，所述光谱仪包含热探测微测热辐射计，所述热探测微测热辐射计集成于所述光谱仪的电路上。

在另一实施例中，所述光谱仪用来执行包含模拟数字转换的运算，以提升差分差值放大器(differential difference amplifier,DDA)的灵敏度。

在另一实施例中，所述光谱仪是整合CMOS-FTIR测定的光谱仪。

在另一实施例中，所述光谱仪是整合CMOS-拉曼测定的光谱仪。

在另一实施例中，所述光谱仪使用氮化硅使其侦测的波长达到11μm，以及使用可穿透15μm红外光的材料使其侦测的波长达到15μm。

本发明提供一种光谱测定的方法，包含：将一宽带红外光信号分割具有N个波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N，使得每一波长间隔仅以其基本模式传播；以及在硅波导中，经由调变而产生干涉图。

在另一实施例中，提供集成一宽带红外光源于一光谱仪的电路上，所述宽带红外光源用来产生所述宽带红外光信号。

在另一实施例中，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的热光效应而产生。

在另一实施例中，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的等离子色散效应或是自由载流子吸收效应而产生。

在另一实施例中，经由感应温度以获得高光谱精确度。

在另一实施例中，提供集成于芯片上的采样接口，所述采样接口在所述硅波导中执行衰减全反射法，使得所述信号与样本相互作用。

在另一实施例中，提供集成于芯片上的采样接口，所述采样接口通过衍射光栅达到外部反射，以调整光线角度。提供热探测微测热辐射计用来感应温度，所述热探测微测热辐射计集成于光谱仪的电路上。

在另一实施例中，执行包含模拟数字转换的运算，以提升差分差值放大器(differential difference amplifier,DDA)的灵敏度。

在另一实施例中，所述方法是应用于一整合CMOS-FTIR光谱仪。所述方法是应用于一整合CMOS-拉曼光谱仪。使用氮化硅使其侦测的波长达到11μm，以及使用可穿透15μm红外光的材料使其侦测的波长达到15μm。

为了更清楚地说明本发明实施例或现有技术中的技术方案，下面将对实施例或现有技术描述中所需要使用的附图作简单地介绍，显而易见地，下面描述中的附图仅仅是本发明的一些实施例，对于本领域普通技术人员来讲，在不付出创造性劳动的前提下，还可以根据这些附图获得其他的附图。

附图说明

图1绘示在SOI芯片上发展的整合CMOS-FTIR光谱仪的功能方块图；

图2为在SOI芯片上形成聚碳化硅红外光发射器的各制造流程的横截面图；

图3为一硅波导结构图，包含(a)结构透视图；(b)在轴与边界情况下，处理TE及TM型式；(c)有效折射率法的第一步骤的波导的二维横截面图；(d)有效折射率法的第二步骤的波导的俯视图，其中所述硅折射率取代(c)的处理法；

图4为波导为高度220nm及宽度为600nm atλ₀＝1.4um的能量散布率及有效折射率示意图；

图5为有各种波导宽度的布拉格滤波器，可转换所述有效折射率；

图6为MZI干涉仪的俯视图，其中(a)为使用多模干涉(Multi Mode Interference,MMI)耦合器，(b)为使用Y形分叉管组合器；

图7为与输出端耦合之电源图示，当以MMI耦合器作为一给定波长的MZI两臂间的相位差函数时；

图8绘示形成MZI的其中一臂的各制造流程横截面图，其中所述MZI受硅热光效应调变；

图9为MMI组合器；

图10为当两输入端(a)在同相位，(b)在所述相位π外时，所述MMI的模拟结果；

图11为本实施例的干涉仪；

图12为使用ATR法的采样接口俯视示意图；

图13为使用ATR法的采样接口横截面示意图；

图14为使用折射模式的采样接口横截面示意图；

图15为使用于ATR采样接口的非制冷非晶硅微测热辐射计的各制造流程的示意图；

图16为外部反射采样接口的非制冷非晶硅微测热辐射计示意图；

图17为非晶硅侦测器的直流偏压电路；

图18绘示DDA的范例；

图19为DDA测量放大器示例，所述放大器可经两个外部电阻器编程，以获得(R1+R2)/R1；

图20为波长可达到11μm的CMOS-FTIR光谱仪延伸示例；

图21为本发明CMOS-拉曼光谱仪输入波导接口的横截面图；以及

图22为一某波长间隔的CMOS-拉曼光谱仪高波导接口俯视示意图。

具体实施方式

本发明依规定将详细的实施例揭露如下，然而读者应可理解这里所揭露的实施例仅用来示范说明本发明，事实上实施例可以各种不同的方式实施。因此，这里所揭露的特定结构和功能细节不应理解成是对本发明的限制，而应理解成是本专利申请范围的基础，并作为教导该技术领域具通常知识者于进行各种发明应用时的代表。此外，这里所使用的术语及措辞，目的是用来提升读者对于本发明的了解，而不应视为是对本发明的限制。另外，以下本发明的实施例将参照附图加以说明。在接下来的说明中，具有相同功能的组件在不同的图标中都会标上相同的参考标号。此外，在本发明接下来的说明中会省略并入文中之已知功能及形状的详细说明，以避免影响到本发明主要内容的说明。

以下将解释作为分子量子理论基础，控制FTIR光谱学的物理过程。分子键根据元素及类型而有不同频率的振动。就任何一种键而言，会有数个特定振动频率。从量子力学来说，这些频率分别对应到一基态与数个激发态。经由吸收光能可激发分子键而增加分子振动的频率。任何两态间的转换所需的光能，必需正好等于两态间的能量差，该光能视波长而定。能态差等于所吸收的光能，如下所示

E_i-E_i-1＝hc/l  (1)

其中，E_i为状态i的能量(通常为第一激发态，如E₀)，h为普朗克常数，c为真空状态下的光速，以及l为光的波长。在分子振动态间，对应于这些转换的能量通常为1-10千卡/克，即对应于所述电磁光谱的红外光部分。

FTIR光谱仪根据波长成分与强度分析红外光线。干涉测量光谱仪会立刻记录由所有波长成分产生的干涉模式，而且会将所述干涉模式(即干涉图(intererogram))转换为光谱。迈克逊干涉仪(Michelson Interferometer)为著名干涉仪，其包含可移动镜片会在两相干光束间产生一路径距离，而且所述干涉图为所述可移动镜片的位移函数。FTIR光谱仪的其他部件尚有为碳硅棒(globar)制成的宽带红外光源、红外光侦测器、模拟读取电路、模数转换器(ADC)、处理傅立叶转换的微处理器以及用于存储不同化合物频谱的内存。本发明将传统FTIR光谱仪的所有功能都集成于CMOS制程制造的芯片上，既不用考虑可移动部件的精确度、也无需透镜和光学组件，就可以提升光谱分辨率。所述芯片是形成于硅晶绝缘体(Silicon-on-Insulator，SOI)晶圆上。

所述硅晶绝缘体(SOI)技术是指使用具有层叠的硅-绝缘体-硅(Silicon–Insulator-Silicon)基板。所述绝缘体一般使用二氧化硅，且所述技术在光学与电子学上有许多优点。在光学中，根据全反射，在硅(n～3.5)与二氧化硅(n～1.5)间的高折射率变化使受到良好导引的波导得到发展。就电子学而言，因为块状硅产生的绝缘效果会导致的低寄生电容而降低功率消耗。此外，SOI设计因为n型井与p型井结构的完全绝缘，可以避免闩锁效应(latchup)。因为上述原因，SOI芯片可作为符合光学与CMOS电子学的合适技术。

CMOS是一种基本的集成电路，可广泛用于数字逻辑电路的应用范围，如微处理器、微控制器、静态随机存储器等等，亦可用于模拟电路方面的应用，如数据转换器及图像传感器。CMOS技术有许多优点，其中一项，也是在数字电路领域中最广为使用，即可使芯片微型化的同时，又能保持运作高速及能量有效使用。再者，使用CMOS技术的装置具高抗扰度，且制造技术已臻成熟。

本发明的CMOS-FTIR光谱仪将传统FTIR光谱仪的所有部件完全集成到精微、低成本、CMOS技术制造的芯片之中。所述CMOS-FTIR光谱仪可在短、中红外光区(如1.4μm～8μm)及长红外光区(如8μm～15μm)的范围下运作。在长红外光区运作的主要局限在于二氧化硅并不透光。为了克服此限制，可使用另一物质，可在至多15μm情况下透光。CMOS-FTIR光谱仪及CMOS-拉曼光谱仪的运作将详述于后。

I.CMOS-FTIR光谱仪及CMOS-拉曼光谱仪工程

在SOI芯片上的整合CMOS-FTIR光谱仪主要构成组件如图1所示。首先以碳化硅(Silicon Carbide,SIC)制成的红外光发射器(亦可为其他红外光发射器)发射宽带红外光，有关碳化硅制成的红外光发射器的结构详情稍候会于第II节介绍。每个SIC红外光源各自独立运作，且每次只会有一光源会发射到一红外光侦测器。或者，所述红外光源可与N红外光侦测器平行运作。所述光线可经衍射与所述波导耦合。第II节会详述衍射光栅。衍射光栅的优点为可作为波长滤波器，所以不需另外在光程中上设置滤波器。所述滤波器对维持所需波长间隔中的信号模式操作十分重要。或者，所述光线可直接边缘耦合至所述波导，而滤波器可置于在所述光程中。

红外光在波导传播中必须是单一模式，否则可能在干涉仪中会无法区分何种模式。对具有单一波导的宽带光源且而言，很难支持所有波长且仅用单一模式传播。因此，分别有从1到N个初始波导，即Δλ₀,Δλ₁,...,Δλ_N，每一波导Δλ_i,i＝1,..,N对应于一波长间隔仅支持单一基本模式。

每个初始波导都有不同宽度和高度的尺寸以支持单一基本模式(所述波导中不会传播更高阶模式)的波长间隔。例如，Δλ₀会支持波长在1.4μm-1.9μm及宽600nm、高220nm的波导。需注意的是，当波长增加时，波导尺寸也会随之增加。

在传统FTIR光谱仪中，光学分辨率主要视可移动镜片的最大可移动距离而定，但也同时受限于该反射镜可移动镜片的倾斜角度。直观来看，这可理解成，为区分两个相近波长，所述光程差必须大到该两个相近光波具有2π相位差。举例来说，传统FTIR光谱仪的可移动镜片必需移动更长的距离方能达到更高的光学分辨率。在本发明中，调变的红外光的波长间隔受波导尺寸与波长滤波镜控制。滤波镜可为设置在输入端上的衍射光栅、布拉格光栅滤波器(Bragg Gating Filter,BGF)或孔光子晶体(Photonic hole lattice)。由于每种波长间隔的红外光必需维持在某一种波长仅有单一模式，因此所述滤波器通常会反射不属于其波长间隔的较短波长，至于不属于其波长间隔的较长波长则受到的波长尺寸的影响，所以不会传播。在第III节中，将会详述其它可以实施的滤波镜，如衍射光栅、布拉格光栅滤波器及孔光子晶体。

每个波长间隔会各自进入马赫-曾得耳干涉仪(Mach-ZehnderInterferometer,MZI)。所述马赫-曾得耳干涉仪包含Y型分叉分离器以及一多模干涉(multi-mode interference,MMI)耦合器。其中，所述Y型分叉分离器可经由热光效应或自由载流子吸收调变。所述MMI耦合器亦可换成Y型分叉组合器。所述Y型分离器可将所述光线50/50分离进所述MZI的两臂中，相位差会根据热光效应或自由载流子吸收所产生的电压，导入到两臂间。其中，所述热光效应所产生的电压可改变所述波导的温度，所述自由载流子吸收的波导由逆偏二极管组成。上述两种办法皆可用来调变，而每种方法各有利弊，其内容将详述于第IV节。所述MMI耦合器可再合成进入MZI的光线。根据所述MZI两臂间的相位差，所述光线在相对出口端耦合。所述MMI耦合器的内容也将详述于第IV节。Y型分叉组合器可用来再组合光线，使得光线的非同相部分会发散，光线的同相部分可继续在所述波导中传播。

FTIR可作为气态、液态及固态采样分析，因此可用于各种应用的工具。许多采样接口皆可用于本发明中，如衰减全反射法(Attenuated TotalReflectance,ATR)及外反射法。在ATR法中，在波导中传播的波具有隐失波(evanescent wave)成份，以满足边界条件。所述隐失波可穿透进入样本，而且从隐失波的吸收中，波导中的光学强度随着每个波长被吸收而减低。在外反射法中，不同角度的光线可经衍射到所述样本而射出所述芯片。第V节将详述采样接口的内容。

本发明可使用任何红外光侦测器。例如采用依据热感应的非冷却式微测热辐射红外光侦测器，其采用非晶硅(amorphous silicon,A-Si)作为温度感应材料。非晶硅具低扰性、高电阻温度系数(Temperature Coefficient of Resistance,TCR)的特性，适合用于某一特定范围的电阻值，以满足CMOS-FTIR光谱仪的电阻规格。所述红外光侦测器可采用多孔金黑色吸收层以及薄钛层(以取代铝)，藉由降低接触区的导热性，以提高感应度。第VI节将详述红外光侦测器的优点、制造与材料。

由于温度变化会导致非晶硅的电阻值改变，因此可通过模拟读取电路中的差分差值放大器(differential difference amplifier,DDA)测得非晶硅的电阻值变化。所述DDA可从前一次读取值精确测得所述侦测器的电阻(电压)差，并且放大此数值一倍以上，因此增加信号噪声比(signal-to-noise ratio,SNR)以及所述FTIR光谱仪的灵敏度。第VII节中将详述所述DDA的内容。在其它实施例中，也可使用其它模拟电路来感应非晶硅的电阻变化。

CMOS-FTIR光谱仪的主要优点在于，整个系统都整合在CMOS技术制程之中，因此标准模拟数字转换转换器(analog-to-digital converter，ADC)、快速傅立叶转换(Fast-Fourier transform,FFT)算法及内存结构均能妥善制成，并皆可轻易地整合于CMOS-FTIR光谱仪中。此外，任何计算需要、功能或设计亦可轻易地整合于使用标准CMOS技术的芯片中。

表一显示一些本文会使用的材料的导热性与折射率。这些材料可兼容于CMOS制程，且经常在半导体产业中使用。导热性即材料导热的能力。因为装置绝大部分需要小心控制甚至隔绝散热，所以导热性是微型化CMOS-FTIR光谱仪很重要的参数。整个芯片及关键部件可用常见的热电冷却技术加以冷却。

表一的材料导热性与折射率一般用于半导体

拉曼光谱仪是一项用于研究系统的振动、旋转及其他低频率模式的技术。所述拉曼光谱仪与FTIR光谱仪相仿，都会产生同样结果，但另外可提供更多的补充信息。两者主要差异在于，拉曼光谱仪的单色光在测试情况下，被用来激发样本的振动与旋转模式。从所述样本射出的宽带光线会被集中，且拉曼散射会产生一干涉图。本发明在第III节到第IV节以及第VI节到第IX节所揭示的全部部件的内容与CMOS-拉曼光谱仪相同，唯一的区别在于不需要第II节的宽带光源，在所述波长滤波器与所述干涉仪前，有一单色光源及第V节中的CMOS-拉曼装置的采样接口。在第X节中会详述CMOS-拉曼光谱仪的差异与设计。

第II节的内容为光源的制造。第III节则公开初始波导方案(waveguidescheme)及BGF。第IV节则为所述MZI干涉仪的设计。第V节与所述采样接口相关。第VI节则公开所述红外光侦测器。第VII节的内容为模拟读出路径与所述DDA。第VIII节则为使用的模拟数字转换及数字算法。第IX节则介绍CMOS-FTIR光谱仪延伸应用于长红外光区域。第X节公开CMOS-拉曼光谱仪的设计。第XI节则为上述内容的结论。

II.碳化硅红外光发射器

碳化硅是1907年首度发现具有场致发光现象的首批材料之一。作为其中一种红外光源的选择，本发明以聚硅化碳作为耐热红外光源。因为聚-硅化碳的高放射率、高导热性及低热质量，是故，所述红外光源可在脉冲状态运作下，加速热循环。

图2是形成于SOI芯片上的聚碳化硅红外光发射器的各个制造层的横截面图。所述制造步骤仅为概念理解的说明，且不会论及完整制造流程或顺序。首先，蚀刻硅的两侧及发射器的前方，以作为所述电路剩余部份的空气间隙。硅具有高导热性，且可作为散热片，以控制所述红外光发射器的热流。聚酰亚胺常用于CMOS电路，且具低导热性、极低应力及对硅具有良好的附着性。如(a)所示，以低温气相化学沉积法(low temperature chemical vapor deposition,LPCVD)设置细薄、低应力的氮化硅层。氮化硅可用来电性隔绝所述红外光发射器与所述硅，且可良好地附着(bonding)于聚碳化硅。接着，如(b)所示，旋转涂敷聚酰亚胺，且图案化聚酰亚胺使其呈锚状，用以耐热连结于氮化硅／硅层。在(c)中，藉使用LPCVD法，设置低应力的重掺杂聚碳化硅膜，接着使用感应耦合式等离子体蚀刻法(Inductively coupled plasma etching，ICP etching)蚀刻该聚碳化硅膜以图案化该聚碳化硅膜，用来形成所述红外光发射器，如(d)所示。在(e)中，旋转涂敷及图案化另一层聚酰亚胺以用来热隔绝，同时保留开口给所述红外光发射器用于形成偏压端。最后，在(f)中，在所述红外光发射器的侧面上的锚／板上都设置铝，用来通过电压或电流以运作红外光源。所述氮化硅可用微波等离子灰(microwave plasma ashing)移除，以形成一独立结构，或可保留下来作为热绝缘体。

如前所述，每个波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N皆有其红外光源。如果有N个红外光侦测器或者红外光侦测器交互覆盖所有间隔，则每个光源可平行运作。就一红外光侦测器情况而言，每个光源以定时预编程顺序独立开启，以提取其相对波长间隔的干涉图，而后关闭光源，此时，热量会从所述装置的剩余部份经由散热器进入隔绝硅。每个间隔使用各自的红外光源的优点之一在于可调变操作电压／温度以获得其波长间隔的最大能量强度。在(2)中的著名的斯帝芬-玻尔兹曼法，一黑体的每单位面积的能量与其绝对温度的第四能量成正比。

j＝σT⁴  (2)

其中，j为每单位面积放射出的所有能量，σ为斯帝芬-玻尔兹曼常数(5.67x10^-8[W·m^-2·K^-4])，而T为开尔文温度。此外，维恩移位定律(3)所述的波长，即一黑体所发射出的辐射强度最大值λ_max，为所述温度的函数。

${\mathrm{\λ}}_{\max }=\frac{b}{T}---\left(3\right)$

其中，b为维恩移位定律常数(b＝2.8977685x10^-3[m·K])。所述聚碳化硅红外光发射器并非理想黑体，但可作为一良好的近似物以获得所述操作电压。使用(2)及(3)可获得每个红外光发射器各自的优化操作温度／电压，因此峰值波长在波长间隔中下降，导致温度高到足以获得所需的散发。当测量聚碳化硅源的红外光发射时，可使所述辐射发射标准化于理想黑体。就一理想黑体而言，所述红外光发射的波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N可以普朗克定律得出；

$I(\mathrm{\λ},T)\mathrm{d\λ}=\left(\frac{2\mathrm{hc}}{{\mathrm{\λ}}^3}\right)\frac{1}{e^{\frac{\mathrm{hc}}{\mathrm{\λkT}}}-1}\mathrm{d\λ}---\left(4\right)$

其中，I(λ,T)dλ为一黑体在温度T时，在λ与λ+dλ之间的波长范围内发射的每单位平面面积每单位时间每单位多面角能量值。h为普朗克常数，c为真空状态下的光速，k为玻尔兹曼常数，λ为所述波长，T为开尔文温度。

III.输入波导及波长滤波器

CMOS-FTIR光谱仪可解读(interpret)所述干涉图，所述波导必须仅支持每一离散波长所对应的单一模式。波导的每一模式皆以不同速度传播，例如每个模式都有不同的有效折射率n_eff。假如所述波导支持一离散波长两种以上模式，然后当光线在干涉仪中在组合时。就可能无法区分出不同模式，且无法加入所述光谱。这也是何以需要一宽带光源N波导的主要原因，每一波导仅支持一波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N基础单一模式。藉由改变所述波导的尺寸，如宽度及高度，可控制在波导中传播的模式，且可散布更高阶模式。愈长的波长就愈需要更大的波导。例如波长为1.4μm就需要高220nm、宽600nm的波导，波长为7μm就需要高1.1μm、宽3μm的波导。

波导原理为全内反射概念，如图3a所示的肋状波导结构，矩形硅波导在由二氧化硅构成的绝缘层顶。虽然所述设计的波导可被一材料覆盖，大部分例子为二氧化硅，但是此处所示的设计是被空气所环绕，因此导致一非对称布置。非对称布置的设计更普遍，而对称布置的设计，如二氧化硅覆盖的波导，可直接从非对称布置获得。

为解决各波导下的场分布并提取(extract)其对应的模式，首先可分析二维波导下的横向电场(transverse electric,TE)与横向磁场(transverse magnetic,TM)并使用有效折射率法。因为不可能直接解决肋状波导结构的模式，因此可以采用有效折射率法以获得所述波导的属性。

如图

所示，假设所述波导横截面为无限宽时，所述有效折射率法首先解出所述TE模式(或TM模式)。在解决二维结构之后，可计算出图3(c)结构的有效折射率。接着，如图3(d)俯瞰角度，以图3(c)的有效折射率取代硅的折射率。随着使用新材料，其折射率可用之前步骤算出，图3(d)所示结构的TM模式(或一开始使用TM模式而后使用TE模式)也可解出，并且可得出所述三维波导的最终有效折射率。

所述红外光辐射会以对应于所述有效折射率的速率在所述波导中传播。

解出图3(b)的二维结构的TE及TM模式。所述TE模式的解，亦即y方向的电场，如方程式(5)所示。

$E_y\left(x\right)=\left\{\begin{array}{cc}{\mathrm{Ce}}^{-\mathrm{qx}};& x\≥0\\ C[\cos \left(\mathrm{hx}\right)-\frac{q}{h}\sin \left(\mathrm{hx}\right);& 0\≥x\≥-t\\ C[\cos \left(\mathrm{ht}\right)+\frac{q}{h}\sin \left(\mathrm{ht}\right)]e^{p(x+t)};& x\≤-t\end{array}\right.$

$q=\sqrt{{\mathrm{\β}}^2-k_0^2{n_1}^2},p=\sqrt{{\mathrm{\β}}^2-k_0^2{n}_3^2},h=\sqrt{k_0^2{n}_2^2-{\mathrm{\β}}^2}$

k₀＝2π/λ₀,β＝k₀n_eff   (5)

其中，C为常数。采用(5)的TE模式的模式条件如(6)所示。

$\tan \left(\mathrm{ht}\right)=\frac{p+q}{h(1-\frac{\mathrm{pq}}{h^2})}---\left(6\right)$

模式条件是非对称平板波导的TE模式本征值(eigenvalue)方程式，如n₁≠n₃。方程式(6)暗示所述波长、已知数量的各层及核心高度的折射率及未知的传播常数β的关系。只有β的离散值满足方程式(6)，β的离散解即为各波导支持的离散模式。β的每一解用于方程式(5)可以解出所述波导的场分布及有效折射率。图3(d)中使用的有效折射率作为新材料的折射率以取代硅，并且使用方程式(7)及图3(b)以获得TM模式(图3(d)旋转九十度，以连结图3(b)坐标系)的解。

$H_y\left(x\right)=\left\{\begin{array}{cc}-\frac{h}{q}{\mathrm{Ce}}^{-\mathrm{qx}};& x\≥0\\ C[-\frac{h}{q}\cos \left(\mathrm{hx}\right)+\sin \left(\mathrm{hx}\right)];& 0\≥x\≥-t\\ -C[\frac{h}{q}\cos \left(\mathrm{ht}\right)+\sin \left(\mathrm{ht}\right)]e^{p(x+t)};& x\≤-t\end{array}\right.$

$q=\sqrt{{\mathrm{\β}}^2-k_0^2{n_1}^2},p=\sqrt{{\mathrm{\β}}^2-k_0^2{n}_3^2},h=\sqrt{k_0^2{n}_2^2-{\mathrm{\β}}^2}$

$\stackrel{\‾}{q}=\frac{n_2^2}{n_1^2}q,\stackrel{\‾}{p}=\frac{n_2^2}{n_3^2}p$

k₀＝2π/λ₀,β＝k₀n_eff  (7)

其中，C为常数。采用方程式(7)的TM模式的模式条件如(8)所示。

$\tan \left(\mathrm{ht}\right)=\frac{\stackrel{\‾}{p}+\stackrel{\‾}{q}}{h(1-\frac{\stackrel{\‾}{\mathrm{pq}}}{h^2})}---\left(8\right)$

方程式(8)中β的离散解为图3(d)中的波导TM模式。方程式(7)用β以提取三维波导的磁场分布与有效折射率。所述有效折射率为所述红外光在波导中传播的速率。用依据方程式(5)和(7)得到的解带入方程式(9)的复数波印廷向量，可得到传播方向通过单位区域的流动功率。

${\stackrel{\→}{S}}_{\mathrm{ave}}=\frac{1}{2}\mathrm{Re}(\stackrel{\→}{E}\×{\stackrel{\→}{H}}^{*})---\left(9\right)$

其中，

为复数波印廷(Poynting)向量，而

为通过单位区域的流动功率(W/m²)。

图4显示高220nm、宽600nm的波导中的流动功率。用有限差分时间域(Finite Differential Time Domain,FDTD)模拟可得出所述模式分布。前三个最低阶模式的功率分配为1.4μm的波长。可以看做是只有最低阶模式(a)会在所述波长中传播，而其他两个较高模式(b)、(c)会散布进入所述基板与周围。有部分光波会在所述硅波导中传播，而有部分会在空气及平面波导的二氧化硅基板传播。在图4(a)中，有效折射率为2.6的情形下，大部分的功率会集中在折射率为3.5的硅之内，仅有少部分的波会在折射率为1.5的二氧化硅及折射率为1的空气中传播。对其他模式而言，波大部分在二氧化硅或空气中传播，因此所述有效折射率更低。

就每一波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N来说，可用方程式(5)到(9)得出所述波长几何分布，因此仅有在最低阶(lowest order)模式下才会传播。需要注意的是，每个某一间隔内的波长会以不同有效折射率传播，此特性也是干涉仪运作原理的基础，其内容将详述于第IV节。

有可过滤出所需波长间隔且经衍射以耦合来自所述红外光源的光线到所述波导的方法。对每一波长间隔来说，可用不同周期的数个衍射光栅来耦合所述光线到所述波导，所述波导仅支持所述波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N的单一模式传播。所述光栅周期Λ可决定所述耦合于波导的波长。

方程式(10)中的布拉格条件描述光栅散射如何调变传播方向z的光波向量。

$k_z=\mathrm{\β}-m\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\Λ}}---\left(10\right)$

其中，β为传播方向中的波向量，m为大于零的整数，Λ为光栅周期。为判定β，假设50%的占空比。所述波导的平均有效折射率(其中，H1为部分蚀刻以形成光栅的波导高，H2为所述波导的高)如方程式(11)所示。

$\mathrm{\β}=\frac{\mathrm{\π}(n_{\mathrm{eff}\_H1}+n_{\mathrm{eff}\_H2})}{{\mathrm{\λ}}_0}---\left(11\right)$

其中，λ₀为被衍射的对应波长。方程式(12)所示的自由空间波向量为；

$k_0=\frac{2\mathrm{\π}}{{\mathrm{\λ}}_0}---\left(12\right)$

因此，可从方程式(13)得出衍射角度θ

$\mathrm{\θ}={\sin }^{-1}\frac{k_z}{k_0}---\left(13\right)$

在所述衍射角度下，来自所述衍射光栅的红外光源的距离与高度为最最佳值，因此所述最大光强度可衍射进所述波导的传播方向。需要注意的是，宽带红外光发射器的光谱照度(spectral irradiance)要远低于具极窄光谱带宽的发光二极管或激光。因此，所述衍射光栅需要具有较大的区域以集中足够光线以满足运作时所需信号噪声比(SNR)。所述衍射光栅缓慢地逐渐缩小，因此所有集中在较大光栅的光学功率会在更小的波导中传播。此方法可使所述宽带红外光在相似光学强度下传播，如同使用激光或发光二极管的窄带通信设计。

每一初始波导被设计用来支持由其尺寸所设定的唯一波长间隔，不同的波长间隔可能会有某些重叠，举例来说，对于两独立波导，Δλ_i,i＝1,..,N与Δλ_j,j＝1,..,N且i≠j，即有可能出现波长重叠。这种情况很可能发生在靠近波长间隔的末端。为严格限定在波导中传播的波长中不会有被分辨两次的波长重叠，在分隔的光谱仪中会增加一波长滤波器。此外，这样的滤波器会反射更高阶模式，使得波导得以较宽松地传播，而减少设计中不必要的光线(噪声)。BGF为一种可选择性使用的滤波器，其与根据各种折射率的不同层，来反射不必要光线的多层介质膜相似。仅根据所述波导的不同宽度的想法，也适用于BGF，因此产生各种有效折射率区块(section)n_eff。图5即表述此想法，即有N+1组件(element)，每个都有长度l_i;i＝1,..,N及有效折射率n_{eff_i};i＝1,..,N。所述传递矩阵法用来解出传输谱与反射谱。方程式(14)即为所述方法。

$P_i=\left(\begin{array}{cc}{e}^{{\mathrm{jk}}_0{\mathrm{neff}}_i{l}_i}& 0\\ 0& e^{-{\mathrm{jk}}_0{\mathrm{neff}}_i{l}_i}\end{array}\right);i=1,..,N$

$T_{i,i+1}=\left(\begin{array}{cc}\frac{{\mathrm{neff}}_i+{\mathrm{neff}}_{i+1}}{{2\mathrm{neff}}_i}& \frac{{\mathrm{neff}}_i-{\mathrm{neff}}_{i+1}}{{2\mathrm{neff}}_i}\\ \frac{{\mathrm{neff}}_i-{\mathrm{neff}}_{i+1}}{{2\mathrm{neff}}_i}& \frac{{\mathrm{neff}}_i+{\mathrm{neff}}_{i+1}}{{2\mathrm{neff}}_i}\end{array}\right);i=0,..,N$

$M=T_{01}{P}_1{T}_{12}{P}_2{T}_{23}...P_{N-1}{T}_{N-1,N}{P}_N{T}_{N,N+1}=\left(\begin{array}{cc}{M}_{11}& M_{12}\\ M_{21}& M_{22}\end{array}\right)---\left(14\right)$

$r=\frac{M_{21}}{M_{11}}$

$t=\frac{1}{M_{11}}$

R＝|r|²

$T=\frac{n_{\mathrm{eff},N+1}}{n_{\mathrm{eff}\_0}}{\left|t\right|}^2$

R+T＝1

其中，k₀为波数，r和t分别为反射系数和传输系数。R和T分别为反射量度(measure)和传输量度，如R乘以100会得出与输入相关的反射光百分比。通过方程式(14)可以轻易地设计灵敏的带通滤波器，其可仅传输波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N，而剩下的波长会被反射回所述光源。或者，可在光程中使用任何一种波长滤波器，如光子孔晶体(photonic hole lattice)，所述晶体的空穴间的空穴与空间之直径会决定带隙，如波长会穿过所述晶体且会被反射或散射。

至此完成了输入波导的设计。有N个波导，而每个波导都有不同几何、波长特定间隔，而且每个波长仅会以一种单一模式传播。所述N个波导的每一个对进入各自的MZI以产生所述干涉图，且所述MZI会在下一个区块中讨论。

IV.马赫-曾得耳干涉仪

马赫-曾得耳干涉仪(MZI)为所述FTIR光谱仪最重要的部件之一。所述侦测器在每次采样所述红外光强度时，会接收完整波长间隔的红外光辐射，且会独立分辨每个波长的光谱，以作为所述干涉仪的相消干涉与相长干涉的函数。所述光学分辨主要依据所述MZI两臂间有多少有效折射率变化。在传统FTIR光谱仪中，移动镜片可产生一光程差，且每个波长都会有一干涉图(interference pattern)用以对应所述镜片位移(mirror displacement)的函数。在CMOS-FTIR光谱仪中，不需要可移动零件(part)、镜片或其他部件，且光程差效应得自所述干涉仪中某一臂与另一臂的有效折射率变化。所述波导的光线速率随所述有效折射率变化而改变，且当来自MZI两臂的光线重组时，相位差会被直接导入到两波导间的有效折射率变化。图6(a)绘示使用MMI耦合器的MZI光谱仪的俯视图，图6(b)为使用Y型分叉组合器的MZI光谱仪的俯视图。

所述MZI包含来自前一节所介绍的单一模式输入波导，该单一模式输入波导支持一波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N。所述输入光被Y型分叉分离器分隔成成两半以分别进入到所述MZI的两臂中。所述Y型分叉分离器分隔将整个波长间隔分为两半，且不具任何波长依赖性。所述两分隔光波在所述MZI臂中传播距离完全相同。在所述MZI的其中一臂中，会导入一折射率变化，而另一臂则无，因此会改变臂中光线的相对速率，且在所述波导的两光波间导入一相位差。所述两分隔光波会在所述MMI耦合器中重组(或以一Y型分叉组合器取代所述MMI耦合器)，且所述波会根据所述相位差，耦合于所述输出端。就某一波长来说，当两光波在同一相位时，所述两光波会重组且耦合于所述端P_out。当两光波的相位差为π时，一半的光线会离开所述顶端

而另一半光线会离开底部输出端

就一Y型分叉组合器来说，仅所述端P_out会存在，而对超出相位部分来说，所述光线会从所述波导散射到周围与所述基板。

图7为给定波长下，依据MZI的两臂间相位差函数将输出端的光强度归一化后的输入光的关系图。所述关系图代表每一波长的相位差所产生的干涉图，每个波长都有某一不同有效折射率差的相位差。图中实线代表中间输出端，且当所述MZI两臂在同相位时，所有光线耦合于所述中间端。所述圆圈虚线代表上下端的总合，且当所述光线多出相位π时，所述光线会分成两半，各自耦合于两端之一。

以下有两个调变方案，即热光效应与自由载流子吸收(或称等离子体色散)调变方案。硅具有良好保热性，具高热光系数(大约三倍于传统热光材料)及高导热性，可使热光效应调变非常有效。其唯一缺点在于，热光效应调变比自由载流子吸收调变要慢。这在光谱应用上是个问题。高速调变在通信应用中是非常重要的，因此当需要高速调变时，就可能会采用自由载流子吸收调变。然而，自由载流子吸收调变的缺点在于，其要执行调变的过程甚为复杂，以致于会造成光学功率损失，导致MZI的一臂的能量会比另外一臂低，例如，所述光线在两臂的输出端不会为50/50，且会造成不平衡结果，导致需要适应性处理与解释。

因为热电塞贝克效应(thermoelectric Seebeck effect)，当电压施加于条状半导电材料时，会导致条状材料的两端出现温差。温差电偶(thermocouple)由两条不同的热电条连接在一起而组成的。热电冷却器则由大量电性串联的温差电偶组成。有效率的热电冷却器由具有高塞贝克系数α、低电阻率ρ及低导热性k的热电材料构成。表二显示两组CMOS兼容热电材料的材料属性，即多晶硅与多晶硅锗(poly-Si_70%Ge_30%)。所述n型材料掺有磷，所述p型材料掺有硼。重掺杂的热电材料可降低电阻率，从表二中可知，poly-Si_70%Ge_30%的导热性较低。

表二为厚400nm的多晶硅与多晶硅锗层的材料属性

光谱精确度是FTIR光谱仪中的重要质量因子，且不应与光谱重复度混为一谈。光谱精确度表示实际测得数值与真实数值的偏差量度。光谱重复度可视为信号噪声比(SNR)，而FTIR光谱仪能力为在某个时间内，根据同样采样、相同条件以及同样设备，再产生光谱。因此，扰度(noise)指两测量物间，不论输出光谱有多接近真实数值的光谱偏差量度。光谱精确度对FTIR光谱仪在目标分辨率内产生波长信息十分关键。因此，图8揭示当获取高光谱精确的同时，进行热光效应调变的方法。为获得高光谱精确度，当分离一给定电压的光谱时，导致两臂间折射率改变的两臂间的实际温差需要更精确的掌握。因此，本发明采用以非晶硅层作为温度侦测器的方法。FTIR光谱仪通常会加入氦氖激光器来测量镜片位移及速率以获得高光谱精确度。本发明方法则不需要所述激光器。在本发明方法中，施加到热电装置的电压所产生的温差会导致非晶硅电阻率的改变。当测得两臂间的电阻差时，便可得出变化的折射率以及所需的光谱精确度。当分离第IIX节所述的光谱时，可使用每一施加到所述热电装置的电压的电阻信息(非晶硅的压降)。第VI节将详述非晶硅的属性和质量因子。

一种可同时加热与致冷的方法─达到热量调变所需的大温差─为一整合泊耳贴(peltier)结构。或可使用任何一种可经金属层来抗热或加热以达到热量调变目的的方法。通常根据波导的生热性的结构会需要芯片基板来降温。

图8显示整合泊耳贴装置的制造层。所述制造步骤仅为概念理解的说明，且不会论及完整制造流程或顺序。首先，在(a)中，蚀刻硅，形成中间之波导及边缘的两硅散热器。所述散热器用来控制热电装置的热流，也称作泊耳贴装置。于(b)中利用LPCVD沉积氮化硅。可穿透11μm红外光辐射的氮化硅会覆盖。所述氮化硅层支持波导中光场的隐失波。所述隐失波对所述采样接口举足轻重，其重要性将在第V节详述。此外，氮化硅的导热性远高于二氧化硅，因此，泊耳贴装置所采取或应用的热量都会更有效率地传播到所述硅波导。氮化硅的厚度“t”应尽可能的薄，以达到对硅的良好导热，但又必须厚到足以支持所述隐失波。所述厚度“t”也可应用到所述波导两侧所需的氮化硅的宽度。所述厚度的最小值是根据所述波导的隐失波的穿透深度而定。根据比尔-朗伯定律(Beer Lambert’s law)，所述氮化硅的电场可以方程式(15)所示。

$\frac{E}{E_0}=\exp (-\mathrm{\αz})---\left(15\right)$

其中，E为作为距离z的函数的电场，其垂直于所述硅及氮化硅的边界。而E₀为在所述边界的初始电场强度。可从方程式(16)获得图11光波导的电场振幅衰减系数α。

$\mathrm{\α}=\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}{(\frac{{\sin }^2\mathrm{\θ}}{{\mathrm{\Δn}}^2}-1)}^{1/2}$

d_p＝1/α  (16)

穿透深度d_p根据所述场为初始场的1/e(37%)。θ为射入角度，λ为波长，Δn为两材料的相对折射率。就方程式(5)到(9)所示的离散模式的射入角度来说，本发明设计所述波导为单一模式。射入角度可透过方程式(17)的硅波导中的反射光的传播常数β与波数k_{n_silicon}之间的角度得出。

$\mathrm{\θ}=\mathrm{arcc}\cos \left(\frac{\mathrm{\β}}{k_{n\_\mathrm{silicon}}}\right)=\arccos \left(\frac{n_{\mathrm{eff}}}{n_{\mathrm{silicon}}}\right)---\left(17\right)$

在图8(c)中，喷溅可与非晶硅接触连接(contact connection)的薄钛层。如表一所示，铝的导热性高于钛大约十倍。铝的强大导热性导致非晶硅温度侦测器的灵敏度下降，因此，钛可改善所述温度侦测器表现。在图8(d)中，非晶硅沉积需掺杂硼，以获得高电阻温度系数(Temperature Coefficient ofResistance,TCR)。在SF₆气体的环境下使用反应离子蚀刻(reactive ion etching,RIE)制程图案化非晶硅薄膜以稳固地附着在钛上。在图8(e)中，利用PECVD沉积的厚二氧化硅层。所述二氧化硅既可作为所述非晶硅的电子绝缘层，亦可作为所述硅散热器的良好隔热层。在图8(f)中，沉积铝，铝的特性类似于钛，具有良好的导电性可作为所述温度侦测器平板的接触层。所述非晶硅温度侦测器会覆盖所述MZI臂全长，以尽可能精确侦测所述波导的温度。在图8(g)中，使用PECVD制程沉积作为所述温度侦测器平板的电子绝缘层的二氧化硅。所述铝板沿MZI臂延伸，并接触到所述MZI臂的末端。在图8(h)中，使用LPCVD制程沉积作为电子绝缘层的薄氮化硅层。所述氮化硅层要维持薄度，以保持铂耳贴装置对硅散热器其硅波导的良好导热性。在图8(i)中，使用LPCVD制程沉积多晶硅或聚硅锗热电材料并将其图案化。所述p型材料被氧化膜覆盖时，所述n型材料在高温熔炉内会扩散而产生磷光。当所述n型材料被覆盖时，所述p型材料会掺杂硼。所述多晶硅或多晶硅锗会在SF₆气体环境下中利用反应离子蚀刻制程而图案化。最后，图8(j)中的铝会沉积且图案化，形成所述铂耳贴装置。

在冷却模式中，电流从n型材料经所述连结金属(bridge metal)(铝)流到p型材料。所述连结金属的温度会变得比接触硅散热器的铝还低。倘若施加到所述铂耳贴装置的电压极性反转，所述连结金属的温度会超过接触散热器的平板。在这两种情况下，热量或缺热(lack of heat)都会经所述非晶硅温度侦测器传播到所述硅波导，因此会藉由改变材料温度而改变所述波导的折射率。所述铂耳贴装置串联链接于整个MZI臂。所述铝连结金属成U型，不仅可以得到充足的冷却能量还可以因经由空气产生小量热散逸而产生温差。

硅因其高热光系数，故为一良好的热光调变材料。根据方程式(18)的洛兰兹-洛兰茨(Lorentz-Lorebz)公式，材料的折射率“n”会随分子极化率α上升

$\frac{n^2-1}{n^2+2}=\frac{\mathrm{\ρ}\left(T\right)\mathrm{\α}(\mathrm{\ρ},T)}{{3\mathrm{\ϵ}}_0}---\left(18\right)$

其中，ρ为分子密度，T为温度，ε₀为真空电容率。对温度微分方程式(18)后，可以得到折射率对温度变化率，也就是热光系数。就硅而言，所述热光系数大约为

$\frac{\mathrm{dn}}{\mathrm{dT}}\≈2.4x{10}^{-4}\left[K^{-1}\right]---\left(19\right)$

方程式(19)表示硅的折射率相对于温度变化，所述波导内的光波会以速率n_eff移动，因此，当在计算两臂间的相位差时，方程式(5)到(9)需要根据在每个温度条件下的硅的新折射率，再计算以分离n_eff。另外需要注意的是，因为硅的热量扩散(expansion)较低，因此在方程式(18)中其热光系数为正。但对热量扩散较高的材料而言，所述热光系数则为负。藉由施加不同电压到MZI两臂中的每个热光调变器，每个波都会随方程式(19)的折射率及n_eff改变，而以不同速率行进。所述施加电压的方式为，例如在间隔Δλ_i,i＝1,..,N的所有波长间，使施加于一臂的电压增加，施加于另一臂的电压减少，而达到2π相位差。因此，所述光学分辨率取决于所述两波长可承受所述干涉仪的2π相位差到多近。如方程式(20)所示，给定一个波长λ₀，可知波数β代表所述波在每一给定长度所对应的相位改变的弧度(radian)

$\mathrm{\β}=\frac{{2\mathrm{\πn}}_{\mathrm{eff}}}{{\mathrm{\λ}}_0}---\left(20\right)$

其中，λ₀真空中的波长。经由方程式(20)，所述光学分辨率可通过两臂间的最大n_eff差及具有2π相位差的最接近的两波长得出。亦可从方程式(20)的MZI臂所增加长度，提升光学分辨率。所述热光效应因为其简单性，所以为MZI调变十分有效方法，且波导不会有减损(但其缺点为比自由载流子吸收法还慢)。

第二种调变方法根据自由载流子吸收。以自由载流子吸收为主的结构为例，可采用反向偏压二极管，或者采用藉由改变一波导中的光程的自由载流子数以达到调变目的的结构。波导中的自由载流子数可藉由在所述硅波导中形成的反向偏压二极管以及施加一电压，加以控制，并以此改变耗尽区(depletion region)的宽度。方程式(21)可算出耗尽区的宽度。

$W={\left[\frac{{2\mathrm{\ϵ}}_0}{q}\left(\frac{N_A+N_D}{N_A{N}_D}\right)(V_{\mathrm{bi}}-V)\right]}^{\frac{1}{2}}---\left(21\right)$

其中，ε₀为电容率，q为单位电荷，N_A为受体的浓度(concentration of theacceptors)，N_D为施体浓度(concentration of the donors)，V_bi为固有电位，V为施加电压。就自由载流子吸收调变来说，可用克拉默斯-克朗尼(Kramers-Kroing)关系式，得出单位电压所产生的自由载流子数以及提取出两臂间的折射率差。

所述自由载流子吸收与折射率的关系即为克拉默斯-克朗尼关系。所述折射率可以n+ik表示，其中实数部分n为常规折射率，虚数部分k为消光系数。k与α关系为k＝αλ/4π，其中α为线性吸收系数，λ为光波长。Δn与Δα之克拉默斯-克朗尼耦合(coupling)关系可表示如下；

$\mathrm{\Δn}\left(w\right)=(c/\mathrm{\π})P\underset{0}{\overset{\∞}{\∫}}\frac{\mathrm{\Δ\α}\left(w^{\′}\right)}{w^{\′2}-w^2}d{w}^{\′}---\left(22\right)$

其中，hw为光子能，Ρ为柯西主值(Cauchy principle value)。吸收率可以由自由载流子浓度(ΔN)的变化而调整：

Δα(w,ΔN)＝α(w,ΔN)-α(w,0)  (23)

由于光子能以光子伏特形式表现，且α的单位通常为cm^-1，因此，可将归一化(normalized)光子能"V"改写为方程式(22)，其中V＝hw/e：

$\begin{array}{c}\mathrm{\Δn}\left(V\right)=(\mathrm{hc}/{2\mathrm{\π}}^{2}e)P\underset{0}{\overset{\∞}{\∫}}\frac{\mathrm{\Δ\α}\left(V^{\′}\right)}{V^{\′2}-V^2}d{V}^{\′}\\ =\left({6.3x10}^{-6}\right[\mathrm{cm}\·V\left]\right)P\underset{0}{\overset{\∞}{\∫}}\frac{\mathrm{\Δ\α}\left(V^{\′}\right)}{V^{\′2}-V^2}d{V}^{\′}\end{array}---\left(24\right)$

自由载流子吸收效应的近似值可以由古典德鲁特模型(classical Drudemodel)的一阶近似逼进法加以描述，如方程式(25)所示:

$\mathrm{\Δ\α}=\frac{e^3{\mathrm{\λ}}^2}{{4\mathrm{\π}}^2{c}^3{\mathrm{\ϵ}}_{0}n}(\frac{{\mathrm{\ΔN}}_e}{m_e^2{\mathrm{\μ}}_e}+\frac{{\mathrm{\ΔN}}_h}{m_h^2{\mathrm{\μ}}_h})---\left(25\right)$

其中，Δn及Δα分别为实际折射率变化量及吸收系数变化量，e为电子电荷，ε₀为真空电容率，n为本征硅的折射率，m为有效质量，μ为自由载流子迁移率，ΔN为自由载流子浓度波动，下标e及h分别指电子及空穴。根据克拉默斯-克朗尼关系，可得出方程式(25)的折射率变化量为：

$\mathrm{\Δn}=-\frac{e^2{\mathrm{\λ}}^2}{{8\mathrm{\π}}^2{c}^2{\mathrm{\ϵ}}_{0}n}(\frac{\mathrm{\Δ}{N}_e}{m_e}+\frac{{\mathrm{\ΔN}}_h}{m_h})---\left(26\right)$

在方程式(26)中，所述自由载流子吸收效应可为-1x10^-3大小的近似折射率变化量，请注意该折射率变化量为负值，亦即其极性相反于热光效应。与热光效应相比，所述技术的缺点在于其复杂性，但更重要的是，折射率的改变对导致光学损失(optical loss)。假如要估算确切光谱的话，那么这在光谱仪应用上就成了一个问题，因为这会造成MZI的一臂比另外一臂的能量要多，导致光线重组不对称。这也会增加补偿所述光学损失的困难度，因为所述损失受二极管状态影响，使整个调变不稳定(vary)。以差分测量(differentialmeasurement)为例，首先从一已知样本产生干涉图，然后给另一未知样本产生干涉图，两者差异的不对称损失即可减去。采用自由载流子吸收调变方法的主要优点在于速度，即它比采用热光效应的调变方法要快速，在大部分例子中，要快上好几百倍。

以MZI两臂的光线间的相长干涉与相消干扰的可能再重组方法为例，图9显示一MMI耦合器(或可为一Y型分叉组合器)。所述MMI有两个来自MZI的输入端，并假设每个输入端都有一半的全光线强度。所述MMI有三个输出端，当两输入端同相位时，输出端P₀会有耦合光线。当两输入端相位差为π时，输出端P_π/2会各有一半耦合光线。所述输出端成锥状，且根据输入端的相位情况决定彼此之间的最优距离，以尽可能地集中光线。

所述MMI耦合器运作原理为自成像效应。因为波导模式间的相长干涉，所以输入场分布会依据沿传播方向的单一或相隔固定间隔的多重图像中再生。拍长L_π来自使用任意两个最低阶模式间的传播常数。

$L_{\mathrm{\π}}=\frac{\mathrm{\π}}{{\mathrm{\β}}_0-{\mathrm{\β}}_2}\≅\frac{{4n}_r{W}_e^2}{{3\mathrm{\λ}}_0}---\left(27\right)$

其中，β₀及β₁为两个最低阶模式的传播常数，n_r为肋状波导的折射率，W_e为分离器/组合器的多模区域(multimode section)的有效宽度，λ₀为真空波长。图10为MMI中的MZI两臂重组后的FDTD模拟结果。当所述两输入端同相位时，所述输入光耦合于所述中间端，而当两输入端相位差为π时，所述输入光会一半耦合于上输出端，一半耦合于下输出端。

随着MMI重组所有波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N的信号，所述光谱信息会依据MZI的折射率变化量函数立刻被编码而产生所述干涉图。经由不断地测量中间端的光学能量的每一折射率变化，直到得到所需的光谱分辨率为止，可得出波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N测试下的所有样本(the sample under test)的吸收光谱分布。所述MMI的上下输出端用来排除所述干涉仪的相消干扰部分，因此所述系统不会受到光学噪声(optical noise)影响。在下一节中，会讨论可能的采样接口以及所述干涉图的解碼。

V.采样接口

就MZI而言，尤其是MMI耦合器或Y型分叉组合器P_out的端，有一涵盖波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N的干涉图。当有N个波长间隔时，就有代表的N个干涉图。干涉图是施加到MZI两臂间的电压(ΔV)或电流(ΔI)差的函数，用于热光调变或自由载流子吸收调变两者其一。图11绘示干涉图的范例。当两臂间并无电压差时，例如无有效折射率变化，所有波长皆在同相位，且最大中心爆发点(center burst)的电压为ΔV＝0。当两臂间的有效折射率变化上升时，如ΔV≠0，所述干涉图的变动会随着不同波长的MMI耦合器或Y型分叉组合器产生的相长干涉及相消干扰而下降。

每个干涉图

会对应于样本，并根据样本的吸收率而得出所述光谱。此说明书公开了ATR及外反射法，即不同角度的光线可从所述芯片折射到所述样本。图12绘示采用所述ATR方法的采样接口的俯视图，在本实施例中，所有N个干涉图仅用一红外光侦测器。每一MZI在不同时刻从P_{out_i};i＝1,..,N端的得到的N干涉图

会因为红外光源的光学脉冲过程，而会在所述采样下方移动并其直接接触。指数地衰减隐失波从所述波导的边界穿入所述样本，而且所述样本会吸收所述干涉图的对应波长。未被吸收的红外光会继续在波导中移动到所述红外光侦测器或者与红外光侦测器的并联运作，亦即一侦测器用于每一N干涉图。所述穿透采样的隐失波深度取决于所述样本的折射率及所述波长。所述穿透深度可用方程式(5)到(9)算出，即所述场在所述接口移动距离的函数，或者所述穿透深度也可用方程式(15)到(17)算出，即所述波导内的折射角度。采用单一侦测器的优点在于，不存在侦测器间的非一致性问题，但其缺点在于，每次操作都要再次产生脉冲以驱动所述红外光源，所以这会延迟产生全光谱的时间。再者，关闭黑体红外光源也需要一些时间，例如，在开启下一个红外光源时，需要先降温并确保所述光源已完全关闭。以使用N红外光侦测器的情形下，必须确认在可支持所有侦测器的硬件条件下，所有的光源皆可平行运作。采用ATR方法的红外光侦测器为一悬挂结构，且经由所述接触脚或接触板形成连结。

图13绘示用于衍射光栅输出光线的波导之一的ATR采样接口的横截面图。所述样本与所述波导接触，且所述未被吸收的光线会持续在波导中移动，然后被衍射入所述悬浮热隔离红外光侦测器。对侦测器来说，具有与周围区域良好的热隔绝是很重要的，因此，侦测器悬浮在所述波导之上，并被聚酰亚胺所包覆。后面会详述所述红外光侦测器。或者，可将所述侦测器置于波导末端，且所述波导呈倒锥形，因此，几乎所有未被所述接口吸收的光线会从所述波导耦合于所述红外光侦测器的吸收层。

另一种可搭配使用的采样接口，可以控制光线从方程式(10)到(13)得出的角度离开波导，并且控制光线从所述接口反射到侦测器。图14说明此概念，即显示一波导的横切面。所述光线经由衍射离开所述波导。所述角度是可控制的，例如，可以45°角或者略低几度，测量表面吸收率的采样是很重要的。

相较于其他微型化FTIR光谱仪，本发明的波导与采样接口及侦测器一同集成在同一芯片，所以更容易控制与执行。其他微型化FTIR光谱仪，如使用光导纤维的光谱仪，更不容易调整及耦合从所述FTIR光谱仪到所述采样的光线，并以高准确度及可控方式返回。本发明的CMOS-FTIR光谱仪的全部制造过程可以在精密的CMOS制程设施中完成，所以可以更准确地控制调变及设计。

VI.红外光侦测器

可使用任何红外光侦测器。例如，本发明提出一非制冷微测热辐射计。选用所述微测热辐射计结构原因为，低成本、小尺寸、宽带光谱响应及兼容CMOS制程。微测热辐射计侦测器会根据感应材料非晶硅的温度变化及红外光辐射吸收，表现电阻率的变化。所述非制冷微测热辐射红外光侦测器包含作为温度感应材料的非晶硅。非晶硅具有低扰度属性、高电阻温度系数，且具某一范围之电性电阻率，以满足所述CMOS-FTIR光谱仪的电阻规格。

为了要理解微测热辐射计的运作，首先先定义一些重要的质量因子。响应性R_V系可得知的每瓦的输入辐射光学能量的输出量，其数值可从方程式(28)得出。

$R_V=\frac{I_b\mathrm{R\β\η}}{G{(1+w^2{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{th}}^2)}^{1/2}}---\left(28\right)$

其中，I_b为偏压电流，R为红外光敏感材料电阻(非晶硅)，η为吸收与射入辐射比，G为总等效导热率(total equivalent thermal conductance)，w为加入到所述红外光辐射的调变频率，τ_th为根据装置热质量与装置热传导的比值而定的热响应时间，β为根据方程式(29)而定的电阻温度系数。

$\mathrm{TCR}=\frac{1}{R}\frac{\mathrm{dR}}{\mathrm{dT}}---\left(29\right)$

其中，T为开尔文温度。所述可探测率D^*测量侦测器活动区域的信号噪声比(SNR)。

$D^{*}=\frac{R_V\sqrt{A\·\mathrm{\Δf}}}{V_n}---\left(30\right)$

其中，Δf为频带宽度。A为微测热辐射计面积，V_n为总噪声电压(totalnoise voltage)。所述总噪声电压包含背景噪声、温度动波噪声(temperaturefluctuation noise)、约翰逊噪声以及1/f噪声。噪声等效功率(noise equivalentpower,NEP)为一重要的质量因子，即需要维持一稳定信号噪声比所需要的输入能量，如方程式(31)所示。

$\mathrm{NEP}=\frac{V_n}{R_V}---\left(31\right)$

为确保FTIR光谱仪的正常运作，微测热辐射计应有高β,R_V,D^*值及低NEP值。此说明书公开一个可从方程式(28)到(31)得出的具有充足热隔绝及CMOS兼容性的独立式热侦测器。图15为使用于ATR采样接口的非制冷非晶硅微测热辐射计的各制造流程的示意图。所述制造步骤仅为概念理解的说明，且不会论及完整制造流程或顺序。首先，图15(a)中，经由干蚀刻制程，涂布、固化并图案化聚酰亚胺层。在图15(b)中，二氧化硅层沉积为浮动结构。在图15(c)中，喷溅一薄钛层，以与所述非晶硅接触连结。如表一所示，铝的导热性约为钛的十倍。铝的高导热性会导致侦测器的灵敏度下滑，因此，钛接触区域体可极大改善侦测器的效能。在图15(d)中，沉积非晶硅并掺杂硼，以获得预定电阻率及TCR。在图15(e)中，沉积一极薄的二氧化硅层，既可作为电绝缘体，又因其极薄，故可在非晶硅与金黑吸收层间导热。在图15(f)中，在钛上沉积并形成导电的铝，作为所述侦测器的接触板。在图15(g)中，热蒸镀多孔金黑吸收层。所述金黑蒸镀过程是在相对低真空(～0.8torr)状态下完成，以形成所述多孔金黑吸收层。所述多孔金黑吸收层可吸收近100%的1.4μm–15μm红外光。在图15(h)中，沉积一厚二氧化硅层，所述厚二氧化硅层可作为良好的热、电绝缘层。在图15(i)中，沉积一铝红外光反射层，所述铝红外光反射层层既可使外部的红外光辐射无法进入所述微测热辐射计结构，也可使在第一次通过后未被吸收的红外光辐射在被所述多孔金黑吸收层反射后吸收，因此，可加强微测热辐射计的效能。最后，在图15(j)中，形成一浮动结构，微波等离子体灰化过程(microwave plasma ashing process)可清除所述聚酰亚胺层。

所述具有热隔绝与吸收方法的微测热辐射计结构可良好适合于一整合CMOS-FTIR光谱仪。图15所示的制造步骤公开一适用于ATR采样接口的热隔绝微测热辐射计。如图13所示，聚酰亚胺覆盖所述侦测器，作为与所述采样的热隔绝缓冲及封装。就外部反射采样接口来说，微测热辐射计结构与图15相似，如图16绘示的侦测器。图15和图16所绘示的热隔绝微测热辐射计(亦即侦测器)结构类似，热隔绝与吸收概念相同，但由于红外光来自所述样本的方向不同，因此图16的结构会反转。具体来说，图16所示的铝反射层位在底部，其上为所述多孔金黑吸收层。所述薄氮化硅层仍可作为一电绝缘层之用，且同时具有所述吸收层与所述非晶硅间的良好导热性。任何未被所述金黑吸收层吸收的红外光都会从底部的铝层反射回所述吸收金黑层，因此可提升侦测器效能。

VII.模拟读取电路及差分差值放大器

图15及图16结构中的非晶硅是线性电阻器，而其电阻值随温度而线性改变。CMOS-FTIR光谱仪需要具备足以侦测到最微小的温度变化的性能，也就是需要最微小的电阻变化量。所述侦测器的TCR的变动为-3%/K，因此，为改善芯片的侦测能力，而可用差分差值放大器(differential differenceamplifier，DDA)增加所述可变放大值的示值读数，以提升SNR。如仅需单位增益，那么可用简单单位增益放大器取代所述DDA，以读出所述红外光侦测器的电压值，例如，读出可被转换成电阻值或温度值的电压。图17显示一基本直流偏压电路，直流电源串联连结于所述非晶硅侦测器(例如电阻器)及一负载电阻。所述电压V_IR随电阻而改变，并显示被所述侦测器吸收的红外光辐射量。

因为模拟读取电路可区分出电压的轻微变化V_IR，因此本实施例公开一区分出先前读出值到当前读出值的电压差，并放大此电压差的方法。这已经通过使用可提升SNR的DDA完成，因为再增加额外读出噪声源之前(如藉由模数转换器)，已完成放大V_IR，因此可提升所述CMOS-FTIR光谱仪的灵敏度。

所述DDA是一个使用少量电子组件的简单模拟电路，也是一个基本CMOS仿真电路模块。所述DDA可扩充成为一运算放大器，与运算放大器的主要区别在于，运算放大器有两个单端输入端，而DDA有两个不同的输入端口(Vpp-Vpn)及(Vnp-Vnn)。图18显示DDA的范例。DDA的输出如方程式(32)所示

V_o＝A_o[(V_pp-V_pn)-(V_np-V_nn)]  (32)

测量放大器因具有极低DC偏移(offset)、低飘移(drift)、低噪声、极高开路增益、极高共模抑制比(common-mode rejection ratio,CMRR)以及极高输入阻抗，故适用于放大两信号间的差异。但其传统形式需要紧密匹配的三个运算放大器及许多外部电阻器。两输入运算放大器的不匹配的电阻值与共模增益会产生不必要的共模增益。改良的测量放大器可用一DDA及两增益确定电阻器(gain determining resistors)加以组成。图19显示可用两外部电阻器编程，以获得(R1+R2)/R1增益的测量放大器的DDA构成内容。所述放大器的特性可用以下方程式(33)表示

$V_o=\frac{R_1+R_2}{R_1}(1+\frac{1}{{\mathrm{CMRR}}_d}+\frac{1}{{2\mathrm{CMRR}}_n}-\frac{1}{A_d}\frac{R_1+R_2}{R_1})(V_2-V_1+V_{\mathrm{cm}}\frac{1}{{\mathrm{CMRR}}_p}+V_{\mathrm{off}})---\left(23\right)$

其中，CMRR_p及CMRR_n分别为p输入端与n输入端的共模抑制比。并非得自常规运算放大器的CMRR_d可测量在两输入端的相等浮动电压效应。当V_cm为差分对(V₂-V₁)(differential pair)的共模电压且V_off为偏移电压(offset voltage)时，A_d为V₂-V₁的差分增益。从方程式(33)可知，随着高差分增益及高共模抑制比，透过宽广的共模输入电压范围可获得精确的差分增益。另外需要注意的是，用已知的失调校准技术，如运算放大器的自动归零技术，可降低偏移电压。所述DDA设计具有极高的开路增益(A_d)以及高共模抑制比(CMRR_n,CMRR_p,CMRR_d)，可产生方程式(33)的良好结果。

图19显示一可执行所述读出(readout)的基本电路，其中两电容器C1和C2可根据开关S1的状态，储存所述电压V_IR。具有电荷注入取消功能(chargeinjection cancellation)的更加先进切换电容器采样保持电路可取代图19的结构，但所述读出的基本过程如同图19所示。就每次连续读出时，所述开关会轮流切换，以将V_IR轮流连结到C1和C2，且所述DDA会放大电压(V2-V1)的差。对每次连续读出来说，开关关闭时，电流电压会储存在一电容器中，而另一电容器仍存储前一电压，因此可放大读出差值。由于干涉图的性质缘故，因此不存在连续两次读出大电压差的可能，因此，DDA具有大闭合回路增益(closed loop again)。因为可侦测到甚小的电阻差(如非晶硅的温度变化)，所以可改善SNR及CMOS-FTIR光谱仪的侦测能力。所述DDA的((R1+R2)/R1* (V2-V1))输出端连接于的模数转换器(Analog-to-digital converter，ADC)的输入端。所述输出电压是正是负取决于V2是大于或小于V1。所述DDA仅放大所述两读出值之间的电压差，因此，假如所述输出大于或小于前一电压(亦即，当前次读出需要加上或减掉前一读出时，可根据开关状态及输出端的极性而推算出)，大部分最近输出的极性信息仍得以保留。所述ADC将所述负电源供应电压Vss转换为正电源供应电压Vdd。根据输入信号的极性即开关状态，可得出所述数字值。在下一节中将详述所述ADC结构及基本算法。

IIX.模拟数字转换及数字算法

在前一节中，ADC的一输入端为一电压值等于当下读出和前一读出之差乘以(R1+R2)/R1的增益系数的模拟信号。ADC的其他输入端为开关S1的状态及图19的增益系数(R1+R2)/R1。在CMOS技术中，有许多模拟数字转换的结构，例如逐次逼近型ADC、跃升比较ADC、威尔金森ADC、集成ADC及其他。任何一种ADC结构皆可使用。此说明书仅公开ADC转换搭配使用DDA以提升灵敏度的演算过程。方程式(34)将说明所述基本演算过程。

$\left\{\begin{array}{c}+D_{\mathrm{ADC}};\mathrm{if}(S1:V_2=V_{\mathrm{IR}}\mathrm{and}{V}_0>0)\mathrm{or}(S1:V_1=V_{\mathrm{IR}}\mathrm{and}{V}_0<0)\\ -D_{\mathrm{ADC}};\mathrm{if}(S1:V_2=V_{\mathrm{IR}}\mathrm{and}{V}_0<0)\mathrm{or}(S1:V_1=V_{\mathrm{IR}}\mathrm{and}(V_0>0)\end{array}\right.---\left(34\right)$

其中，D_ADC为从ADC转换后的数字值，D_ADC为正或负值代表所述数字值是增加或减去前一转换值，例如，所述干涉图的当前点的数值比前一点是高或低。方程式(34)中的D_ADC是正或负，端赖于开关S1的状态以及所述输出电压是正是负，而此正负可用一简单比较器轻易得出。为了简化说明，当在数字域运作时，D_ADC可用2-补码形式(2-complement form)表示，且可轻易地增加或减少，以经由方程式(35)计算出最终数字值。

D_current＝D_previous+(D_ADC＜＜D_{Gain_Factor})  (35)

其中，D_previous为评估出的干涉图点之前一最终数字值，D_{Gain_Factor}为需要分割的增益系数(R1+R2)/R1的数字值，可得出统一增益值(unity gain value)，如

方程式(35)的左移运算符表示对放大值进行的数字除法运算(digital division)。D_current存储之后，作为下一读出值的D_previous，在整个全干涉图会重复此过程。因为整个装置皆集成于CMOS集成电路中，所以可很轻易地将数字过程及存储于芯片存储器上的数据用标准CMOS工具及制造方法集成该光谱仪。

因为干涉仪与电子器件完全整合于芯片上，且相比于其他FTIR光谱仪，可更精确地同步化采样率及电压，所以干涉图会改变，以作为施加到MZI的电压函数。在其他FTIR光谱仪中，所述镜片的机械运动及阻滞速度需要同步化到电子器件的采样率。同步化的需求大大增加复杂度(通常为搭配额外激光以测量镜片位移)，并导致分辨率及效能降低的问题。对公开的CMOS-FTIR光谱仪而言，这就比较不成问题，因为仅需要考虑连接(interconnect)到所述MZI电压以及MZI的响应时间的微小延迟。

现在所述干涉图已经可以获得，且每个采样点的数字数据皆已存储。所述干涉图需要被转换成光谱分布信息C，以作为波长C(λ)或波数C(υ)的函数。可采用方程式(36)的所述干涉图的复数傅立叶转换得出。

$C\left(\mathrm{\&lambda;}\right)=\underset{-V_{\min }}{\overset{V_{\max }}{\&Integral;}}I\left(V\right)\exp (-j\&CenterDot;4\mathrm{\&pi;}\&CenterDot;\mathrm{\&lambda;}\&CenterDot;V)\mathrm{dV}---\left(36\right)$

其中，I(V)为干涉图，即施加到MZI的电压V的函数。有确切的数字技术可用来执行所述傅立叶转换，这里即使用库利-图基法，亦称为快速傅立叶转换(the Fast Fourier Transform,FFT)法。FFT用储存在方程式(35)的数字值，且可轻易地在CMOS技术中执行FFT运算。然后光谱会经由计算每一施加电压的折射率变化而得出所需光谱精确度。因为采用许多增加SNR的采样，所以由于非相干光波所导致地噪声最终会达到平衡。当获取一光谱时，所述光谱会储存在芯片存储器，并根据预存在数据库的各种参考材料的光谱数据，对得到的所述光谱进行分析、比较及评估。其余的处理器、数字模块、用户接口及软件如一操作系统，皆可用标准CMOS设计集成，使得CMOS-FTIR光谱仪的完整控制及数据采集皆可集成于单一芯片。

此节总结了本发明CMOS-FTIR光谱仪的一实施例。所述集成于CMOS技术的FTIR光谱仪可集成光子组件于电子器件之中，使得FTIR光谱仪的体积更小更精巧。传统FTIR光谱仪的所有功能皆可整合于一CMOS芯片中，且如需要额外的用户功能亦可轻易地用标准CMOS制程加以设计使之集成于单一芯片上。CMOS-FTIR光谱仪具有体积小，故可用电池电力运作的优点之外，而且还具有低成本的优势。此外CMOS-FTIR光谱仪可整合于其他电子设备及装置，使得除了在现存FTIR光谱仪应用之外，更使其应用范围更加宽广。

IX.长红外光扩展及单一光源、单一光谱仪设计

CMOS-FTIR光谱仪可配合的最大波长的主要限制因素为使用二氧化硅。硅虽然可在1.4μm到15μm之间为可穿透，但Si-O_X连结(bond)会导致8-10μm波长的强烈红外光被吸收。就SOI技术而言，其绝缘体一般为二氧化硅，因此波导内的隐失波会马上被吸收，最终在波导中传播的波的光学能量会消失。就用二氧化硅晶圆制成的本发明而言，所述波长可在1.4μm–8μm运作。所述CMOS-FTIR光谱仪可在波导顶部及底部使用氮化硅层来取代二氧化硅，使得波长可运作范围扩展为1.4μm-11μm。Si-N_X连结导致11μm到13μm间吸收，因此在氮化硅中移动的隐失波不会在1.4μm-11μm被吸收。图20绘示扩展到长红外光区(如1.4μm-11μm)的CMOS-FTIR光谱仪方法的横截面。所述波导底部有一氮化硅层，如果顶部有需要也可设置(在一些例子中，顶部可留出以作为空气流通之用)。氮化硅层h的厚度可用方程式(5)到(8)的波导穿透深度或方程式(15)到(16)算出。就所述波导的侧面来说，如使用相同方法，可用空气或氮化硅。有些应用需要高达15μm的红外光吸收信息。为了让波长在11μm-15μm的范围仍能运作，可采用图20的相同架构，但改用穿透度达25μm的溴化钾(KBr)或穿透度达15μm的氟化钡(BaF2)以取代氮化硅。溴化钾及氟化钡皆为红外光学中的常用材料。

X.CMOS-拉曼光谱仪

拉曼光谱测定是一项用于研究系统的振动、旋转及其他低频率模式的技术。所述拉曼光谱测定与FTIR光谱测定相仿，都会产生同样结果，但另可提供补充信息。两者主要差异在于，拉曼光谱仪的单色光(通常为近红外光(nearinfrared，NIR)激光)在测试情况下，被用来激发样本的振动与旋转模式。从所述样本射出的宽带光线会被集中，且拉曼散射会产生一干涉图。本发明的所有部件的内容已详述于第III节到第IV节，至于第VI节到第IX节与本发明的CMOS-拉曼光谱仪基本相同。唯一区别在于不需要第II节的宽带源，而仅需要一作为光源的单色NIR激光，而且在第V节中的采样接口在所述设计的开头。

在CMOS-FTIR光谱仪中，仍有N波导，仅支持波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N的单一模式。所述初始波导具有所公开CMOS-FTIR光谱仪、所述波长滤波器及MZI的所有部件。MZI的输出经由如图13的衍射(但没有样本)或逐渐缩小所述波导，使光线耦合于所述侦测器之外。图21所示，本实施例中，样本是位于初始波导区块附近，一单色NIR激光用来激发振动与旋转光线。有许多著名的集成NIR激光或发光二极管的设计，它们之中的任何一项皆可用于CMOS-拉曼光谱仪。图21显示一波长间隔的初始波导的横截面图。一整合激光可激起所述采样，并发射红外光辐射给所有宽带波长。在衍射情况下，每一波导仅会衍射其所支持的波长间隔。因为波长间隔不会衍射进或在波导中传播，因此，瑞利散射从来不是个难题。任何非所需间隔部分的波长会在其进入MZI前，被滤波器反射。

图22为所述CMOS-拉曼光谱仪接口的一波长间隔的俯视图。图22的结构重复完整的波长间隔，每一波长间隔皆有较大波导尺寸。当光线开始在波导中传播时，仅支持单一模式，CMOS-拉曼光谱仪的其余的组件与前述CMOS-FTIR光谱仪相同。

XI.结论

本公开发明提供一完全整合CMOS-FTIR光谱仪及CMOS-拉曼光谱仪的方法。所述CMOS-FTIR光谱仪具有传统FTIR光谱仪的所有部件，且完全集成为一精巧、微型、低成本的CMOS制程制造的兼容芯片。本发明的CMOS-FTIR光谱仪可在短、中红外光区(如从1.4μm到8μm)运作，亦可在可延展的长红外光区(如从8μm到15μm)中操作。所述CMOS-FTIR光谱仪具有更高光学分辨率，无可移动部件，无光学镜片，精巧，在恶劣外部环境下不易损坏的特性。更重要的是，可用标准CMOS制程技术制造，使得FTIR光谱仪可大量生产，而降低成本。所述完全整合CMOS-FTIR光谱仪可用电池运作，所需的功能可用标准CMOS技术集成到同一芯片上，因此，除了可用于FTIR光谱仪装置外，更可能用于其他新型消费装置。本发明的FTIR光谱仪可经微小的设计改变，集成于一CMOS-拉曼光谱仪。因此本发明另提供一种完全整合CMOS-拉曼测定的光谱仪。

综上所述，虽然本发明已以较佳实施例揭露如上，但该较佳实施例并非用以限制本发明，该领域的普通技术人员，在不脱离本发明的精神和范围内，均可作各种更动与润饰，因此本发明的保护范围以权利要求界定的范围为准。此外，除非在说明书中特别指出“包括”、“包含”和“具有”等用语的语意相反，否则意思通常是指一或数个所提到的组件可能同时存在。是故，这些用语应被理解成可以包括一或数个其他组件。所有术语都包含一或数个具有相同意义的技术或科学术语。本发明所属技术领域中具有通常知识者应该都可以了解这些术语的意义，除非遇到术语无定义的情况。在本说明书中，当普通常用术语出现在相关的上下文时，其意思就如同字典所定义的意思。此外，除非本说明书特别定义术语的意义，否则不应将术语理解成带有观念性或过度抽象的意思。

Claims (24)

1.一种光谱仪，其特征在于，包含：

(a)分隔成N个波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N的宽带红外光信号，使得每一波长间隔仅以其基本模式传播；以及

(b)在硅波导中经由调变而产生干涉图的装置。

2.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述光谱仪另包含宽带红外光源，用来产生所述宽带红外光信号，所述宽带红外光源集成于所述光谱仪的电路上。

3.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的热光效应而产生。

4.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的等离子色散效应或是自由载流子吸收效应而产生。

5.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述光谱仪另包含经由感应温度以获得高光谱精确度的装置。

6.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，包含集成于芯片上的采样接口，所述采样接口在所述硅波导中执行衰减全反射法，使得所述光线到达一红外光侦测器时，所述光线不会离开所述波导，而仅会从所述波导衍射或耦合。

7.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，包含集成于芯片上的采样接口，所述采样接口通过衍射光栅达到外部反射，以调整光线角度。

8.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，包含热探测微测热辐射计，所述热探测微测热辐射计集成于所述光谱仪的电路上。

9.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述光谱仪用来执行包含仿真数字转换的运算，以提升差分差值放大器(differential difference amplifier,DDA)的灵敏度。

10.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述光谱仪是整合CMOS-FTIR测定的光谱仪。

11.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述光谱仪是整合CMOS-拉曼测定的光谱仪。

12.如权利要求1所述的光谱仪，其特征在于，所述光谱仪使用氮化硅使其侦测的波长达到11μm，以及使用可穿透15μm红外光的材料使其侦测的波长达到15μm。

13.一种光谱测定的方法，包含：

将一宽带红外光信号分割具有N个波长间隔Δλ_i,i＝1,..,N，使得每一波长间隔仅以其基本模式传播；以及

在硅波导中，经由调变而产生干涉图。

14.如权利要求13所述的方法，其特征在于，提供一宽带红外光源用来产生所述宽带红外光信号，所述宽带红外光源集成于一光谱仪的电路上。

15.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的热光效应而产生。

16.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含，所述经由调变而产生的干涉图是根据硅的等离子色散效应或是自由载流子吸收效应而产生。

17.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含，经由感应温度以获得高光谱精确度。

18.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含：提供集成于芯片上的采样接口，所述采样接口在所述硅波导中执行衰减全反射法，使得所述信号与样本相互作用。

19.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含：提供集成于芯片上的采样接口，所述采样接口通过衍射光栅达到外部反射，以调整光线角度。

20.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含：提供热探测微测热辐射计用来感应温度，所述热探测微测热辐射计集成于光谱仪的电路上。

21.如权利要求13所述的方法，其特征在于，另包含，执行包含模拟数字转换的运算，以提升差分差值放大器(differential difference amplifier,DDA)的灵敏度。

22.如权利要求13所述的方法，其特征在于，所述方法是应用于一整合CMOS-FTIR光谱仪。

23.如权利要求13所述的方法，其特征在于，所述方法是应用于一整合CMOS-拉曼光谱仪。

24.如权利要求13所述的方法，其特征在于，使用氮化硅使其侦测的波长达到11μm，以及使用可穿透15μm红外光的材料使其侦测的波长达到15μm。

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